A precessão do Periélio de Mercúrio e a Teoria da Relatividade Geral

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1 A precessão do Periélio de Mercúrio e a Teoria da Relatividade Geral Universidade Federal do Rio de Janeiro Mestrado em Ensino de física Disciplina: Tópicos de física contemporânea Prof. Alexandre Carlos Tort Aluno: Paulo Victor Santos Souza 1/7/21 1 Preâmbulo O Homem se interessa no cosmos desde a Antiguidade. Os registros astronômicos mais antigos nos remetem aos chineses, babilônicos, assírios e egípcios que viveram aproximadamente 3 anos antes de Cristo. Na Grécia, entre 6 a.e.c. e 4 e.c, a ciência antiga alcançou seu ápice. Nasceram neste berço os primeiros conceitos de Esfera Celeste que, segundo os Gregos, tratava-se de uma esfera de material cristalino que girava em torno de um eixo passando pela Terra. Entretanto, uma contribuição nos é, em especial, interessante: Por volta de 15 a.e.c., o astrônomo grego Hiparco de Nicéia comparou observações próprias de determinadas estrelas com observações realizadas por Timocharis de Alexandria e Aristyllus de Alexandria 15 anos antes e notou uma pequena, mas perceptível diferença nas longitudes das estrelas. Naturalmente, todas as estrelas eram referenciadas na, por hipótese, estacionária direção fixa da linha de intersecção entre os planos rotacional e orbital da Terra. Todavia, Hiparco foi levado à conclusão de que esta direção não é perfeitamente estacionária. De fato, a direção do Sol nos equinócios não é constante em relação às estrelas fixas, mas tem um precessão de aproximadamente,127 graus por ano, conforme obtido por Hiparco. Como assim? Figura 1 - A precessão da órbita elíptica 1

2 O plano orbital da Terra em torno do Sol é essencialmente constante. Os planos orbital e equatorial da Terra são defasados 23.5 o, tal que se cruzam ao longo de uma única linha cuja direção permanece constante, supondo que os próprios planos mantenham cotas fixas. Nos equinócios de primavera e outono, o Sol se localiza precisamente nesta linha fixa em direções opostas da Terra. Como esta linha é estável, é utilizada como referência direcional para especificar as posições de objetos celestes e, por convenção, a longitude de objetos celestes toma como referência a direção desta linha apontando ao equinócio de primavera como é destacado em [1, 2]. Notavelmente, a previsão de Hiparco é muito boa quando comparada com o valor aceito hoje para a precessão dos equinócios que é de,1396 graus por ano. Entretanto, a previsão teórica e as observações não concordam quando estudamos a órbita do planeta Mercúrio. Em relação a nossa linha de equinócio, a previsão é de que a precessão aparente de Mercúrio fosse de aproximadamente 525 segundos de arco por século, assumindo que o eixo da órbita é estacionário. Todavia, os dados experimentais revelaram uma taxa de precessão de 56 segundos de arco por século. Se levarmos em conta a atração gravitacional de outros planetas, contudo, é possível determinar que os efeitos que estes produzem na órbita de Mercúrio é da ordem de 532 segundos de arco adicionais por século. Restam-nos ainda 43 pequenos e incomodos segundos de arco por século que a Mecânica Newtoniana não fora capaz de justificar. Este, um problema que já pode ser considerado antigo, foi tratado inicialmente, pelo matemático francês Urbain Le Verrier que, em 186, percebeu o problema da precessão e sugeriu que poderia ser resolvido se fosse considerada a existência de um planeta movendo-se entre Mercúrio e o Sol; este chamaria-se Vulcano. Figura 2 - Urbain Le Verrier Posteriormente, sugeriu-se que ao invés da força ser proporcional ao inverso do quadrado da distância, o expoente fosse 2,16. Esta alternativa, entretanto, foi abandonada por apresentar problemas à luz da Lei de Gauss. Como destaca [3], muitas outras alternativas foram propostas. No entanto, em nosso trabalho optamos pela solução tradicional, obtida através da teoria da relatividade geral de Einstein por a considerarmos mais consistente e natural. Acerca desta solução, Abraham Pais, físico e biógrafo de Einstein, em Sutil é o Senhor [4] destaca a importância desta descoberta para Einstein. Em suas palavras: esta descoberta foi, eu acredito, a experiência emocional mais forte da vida científica de Einstein, talvez de toda a sua vida. A natureza tinha falado com ele. 2

3 Concordemente, apresentamos a previsão Newtoniana, começando pelo modelo clássico em que não se admite precessão, o chamado problema de Kepler. Em seguida, abordamos o problema de Kepler de pertubado, ou seja, resolvemos o problema de Kepler considerando pequenas pertubações do sistema advindas da assimetris do sistema e da influência de outros planetas. O problema pertubado será estudado via conservação do vetor de Laplace-Runge-Lenz. Por fim, apresentamos a solução relatívistica através do estudo do movimento geodésico do planeta na métrica de Schwarzschild. Salientamos que não é nossa intenção, em nenhuma hipótese, propor algo novo acerca da precessão do periélio de Mercúrio. Antes, revisamos contribuições que consideramos significativas para o tema, as estudamos e arranjamos de um modo que, esperamos, apresente-se harmonioso e interessante ao leitor. 2 A previsão Newtoniana Esta seção é devotada ao estudo da previsão clássica do avanço do periélio. Começaremos considerando o problema de Kepler onde obteremos, através da mecânica analítica, a equação da órbita de uma partícula sob ação de um força central. Subseqüentemente, analisaremos o problema de Kepler pertubado via conservação do vetor de Laplace-Runge-Lenz, que nos permite calcular a influência dos outros planetas na precessãodo periélio de Mercúrio. 2.1 O problema de Kepler Consideremos um planeta movimentando-se sob a ação de uma força central. Em coordenadas esféricas, a langrangeana do sistema formado pelo planeta e pelo Sol que podem, sem perda de generalidade, ser tratados como partículas, é L = m 2 [ṙ 2 + r 2 θ2 + r 2 sin 2 θ φ 2 ] + GMm. (1) r Imediatamente, as equações de Euler-Lagrange oferecem, para cada uma das coordenadas [ mr θ2 + sin 2 θ φ ] 2 GMm = d (mṙ) = m r; (2) r 2 dt mr 2 sin θ cos θ φ 2 = d dt (mr2 θ); (3) = d dt (mr2 sin 2 θ φ). (4) Entrementes, as equações anteriores permanecem invariantes se θ π θ. Então, para um problema de valor inicial com θ() = π/2 e θ() =, qualquer solução com (r(t),θ(t),φ(t)) imediatamente oferece-nos uma outra solução (r(t), π θ(t), φ(t)), o que contraria o teorema da unicidade da solução do problema do valor inicial. Como qualquer problema de valor inicial pode ser reduzido a esta situação, assumiremos que θ π/2. Neste caso, as equações de Euler-Lagrange ganham a forma simplificada mr φ 2 GMm r 2 = m r (5) 3

4 e d dt (mr2 φ) =. (6) Analisemos as expressões anteriores. De (6), obtemos que que L = mr 2 φ é constante. Se L é nulo, teremos GMm/r 2 = r < e então, para algum instante do tempo, r =, o que corresponde a situação em que o planeta espira-la reduzindo o raio até chocar-se com o Sol. Logicamente, podemos nos restringer a situações em que L. Em termos de L = mr 2 φ, (5) ganha a forma em que m r = dv ef(r), (7) dr V ef (r) = L2 2mr + GMm. (8) 2 r 2 Assim, nosso problema de uma partícula movendo-se sob a ação de um força central foi reduzido a um simples problema unidimensional com um potencial modificado. Deveras, se desejarmos saber como φ(t) varia, resolvemos (7), obtemos r, em seguida, r(t). Por fim, usamos o fato de L = mr 2 φ para obter φ(t). O método descrito acima permiti-nos determinar como as coordenadas da partícula no tempo. No entanto, mui freqüentemente, procuramos a equação da órbita, ou seja, procuramos r(φ). Com este intuito, pela regra da cadeia, temos que Ademais, introduzindo a variável u = r 1 temos que e Assim, podemos re-escrever (7) em que f(r) = d dt ( GMm r 2 d dt = dφ d t dφ = L d mr 2 dφ. (9) ṙ = L dr mr 2 dφ = L dr 1 m dφ = L m r = d dr dt dt = L ( d L mr 2 dφ m du dφ ) du = L2 dφ (1) u r 2 u2d2 dφ2. (11) r = L2 m 2 r + f(r) 3 m, (12) ) e usar as expressões obtidas acima para obter em função de u que d 2 u dφ + u = m 2 L 2 u 2f ( ) 1, (13) u em que dividimos ambos os membros por u 2. De fato, uma vez calculada a força que atua sobre partícula, ( (13) é a equação diferencial da órbita da partícula. Em nosso caso, como f(r) = d GMm ) dt r, (13) reduz-se a 2 d 2 u dφ + u = mk 2 L, (14) 2 4

5 em que k = GMm. (14) é uma equação diferencial de segunda ordem heterogênea cuja solução é em que 1 r = u = mk L + ǫ cos φ φ, (15) 2 ] 2 ǫ = [1 + 2EL2 (16) mk 2 é uma constante que determina a forma da órbita e é obtida a partir de um estudo dos possíveis pontos de retorno da órbita. Se ǫ =, a órbita é circular; se < ǫ < 1, a órbita é elíptica; se ǫ = 1, a órbita é parabólica e se ǫ > 1, a órbita é hiperbólica. Além disso, φ determina a orientação. No caso de Mercúrio, assim como os demais planetas do sistema solar, a órbita é elíptica com o Sol ocupando um dos focos. Esta última afirmativa constitui-se a 1 a Lei de Kepler, obtida por Johannes Kepler através de dados observacionais de Tycho Brahe, que o anteceddeu como astrônomo do imperador em Praga. Após seis anos estudando a órbita de Marte, Kepler obteve que Os planetas se movem em elípses tendo o Sol como um dos focos. Todavia, o estudo que apresentamos acima não admite a precessão de órbitas, ou seja, se desenvolve ancorado na suposição de que o movimento ocorre sempre no mesmo plano, o que não condiz como os dados experimentais. Na seção seguinte apresentaremos, ainda no ambiente da mecânica clássica, um método de estudo para o problema de Kepler pertubado, ou seja, o problema da órbita de um planeta sob ação de força central modificada por uma pertubação. 2.2 O problema de Kepler pertubado por meio do vetor de Laplace-Runge- Lenz A dedução que realizamos acima, naturalmente, corresponde a uma situação idealizada em que desconsideramos uma série de fatores que podem interferir na órbita do planeta, em particular, na sua precessão. Entre estes podemos destacar a assimetria do campo gravitacional solar (a simetria esférica é apenas uma idealização), a pressão radiativa do Sol, o fluxo de partículas devido a o vento solar, o atrito e atração gravitacional de outros planetas. No estudo que conduziremos a seguir, consideraremos pequenas pertubações que implicaram numa variação temporal de uma constante do problema de Kepler. Naturalmente, supomos que o leitor esteja familizarizado com o vetor de Laplace-Runge- Lenz A := p l mkˆr, (17) em que ˆr é o unitário na direção radial e k = GMm, da forma como este é, em geral, apresentado em textos de mecânica clássica da graduação [5]. Ademais, é possível provar que A 2 m 2 k = 1 + 2El2 (18) 2 mk 2 e que l 2 /mk r = 1 + A, (19) mk cos(ϕ ϕ ) em que A /mk = ε. De agora em diante passaremos a uma descrição do procedimento a ser realizado para determinação da correção do problema de Kepler pertubado por meio do estudo da variação 5

6 temporal do vetor de Laplace-Runge-Lenz. Consideremos que a mesma partícula estudada na seção anterior esteja agora sujeita à uma força resultante F = k ˆr + δf, (2) r2 onde k = GMm é uma constante positiva δf é uma pequena perturbação δf k/r 2 que pode ou não ter o caráter central. Utilizando as equações dp dt = k r 2ˆr + δf e dl dt a taxa de variação temporal da/dt no problema perturbado é dada por da dt = r δf, (21) = δf l + p (r δf); (22) cabe-nos ressaltar que o método a ser apresentado se baseia no fato de que o vetor A aponta na direção do semi-eixo maior da órbita elíptica, o que pode ser facilmente percebido pela análise de (17. A idéia a seguir consiste em determinar a velocidade de precessão da órbita, ou seja, determinar a taxa temporal com que gira o vetor A. Isso pode ser feito mediante o cálculo das médias temporais em um período da órbita não-perturbada. Nos cálculos dos valores médios, poderemos utilizar as relações válidas na órbita não-perturbada. Tomando a média temporal da equação (22), obtemos da = δf l + p (r δf) (23) dt onde, por definição, a média temporal de uma função f no intervalo t é f(t) = 1 t t+ t t f(t )dt. (24) Caso a função seja periódica, de período τ, a média temporal em um período independe do tempo, de modo que a equação anterior pode ser escrita na forma f(t) = 1 τ t+τ t f(t )dt = 1 τ τ f(t )dt. (25) Entrementes, é conveniente expressarmos da/dt na forma da = Ω A, (26) dt pois, desse modo, identificamos a velocidade média de precessão como Ω. Além disso, na determinação da influência dos demais planetas do sistema ( solar) no avanço do periélio de Mercúrio, calcularemos médias de funções periódicas do tipo f r(t),ϕ(t). Nesse caso, a equação (24) se reduz a ( ) f (r(t),ϕ(t) = 1 τ 6 τ ( ) f r(t),ϕ(t) dt. (27)

7 Como não temos as dependências temporais de r e ϕ, mas apenas a equação da órbita r(ϕ), é conveniente transformar a integração em t numa integração em ϕ. Fazemos isso com o auxílio da relação ϕ = l/mr 2 : ( ) f (r(t),ϕ(t) = 1 τ = m lτ 2π 2π f(r,ϕ) dϕ ϕ ( ) r 2 (ϕ)f r(ϕ),ϕ dϕ. (28) Uma vez descrito nosso método de trabalho, passemos ao cálculo propriamente dito. Antes porém, concebamos algmas hipóteses simplificadoras: (1) Os planetas que perturbam a órbita de Mercúrio têm órbitas circulares com centro no sol (cujo movimento é desprezado) e em um mesmo plano e (2) cada um desses planetas será considerado como um anel homogêneo de massa igual à do planeta em consideração. O que faremos? Calcularemos, inicialmente, o potencial gravitacional criado por um anel na posição de Mercúrio e, desse modo, obteremos a força perturbadora de cada planeta. Aplicaremos, então, o método baseado no vetor de Laplace-Runge-Lenz. Figura 2.2 mostra, a grosso modo e fora de escala, a órbita (elíptica) de Mercúrio e a órbita circular de um planeta perturbador apenas. O potencial do anel na posição de Mercúrio é dada por Φ p (r) = G anel λ P ds r p r ; λ p = M p 2πr p. (29) r p r p r dm p = λ P ds C r m Figura 3 - Órbita elíptica de Mercúrio. Anel circular representando o planeta perturbador de massa M p. Definindo α = r/r p e ϕ como o ângulo entre r e r p, reescrevemos Φ(r) como Φ(r) = GM p πr p π dϕ 1 + α2 2α cosϕ (3) Após uma pequena manipulação, a expressão anterior pode ser escrita na forma Φ(r) = GM p πr p K(α), (31) 7

8 onde K é a função elíptica de 1 a espécie, definida por K(α) = π/2 dθ 1 α2 senθ. (32) Para calcularmos a força perturbadora δf = m Φ, utilizaremos a identidade K(α α = 1 [ ] E(α) α 1 α K(α), (33) onde E é a função elíptica de 2 a espécie, definida por E(α) = π/2 1 α2 senθ dθ. (34) A força perturbadora causada pelo planeta sobre Mercúrio é dada, então, por o que nos fornece o resultado final δf = m Φ(r) r δf = 2GM pm πr 2 p 1 α ˆr = m Φ(r) α ˆr, (35) α r [ ] E(α) 1 α K(α) ˆr, α = r. (36) r p Aplicando o método baseado no vetor A para essa força perturbadora, obtemos a velocidade de precessão causada em Mercúrio por um planeta qualquer, a saber, Ω = 2M 2π [ ] p E(α) r(θ) τπεr p M 1 α K(α) cosθ dθ ˆl, (37) 2 onde τ é o período de Mercúrio, M é a massa do Sol e r(θ) = a(1 ε2 ) 1+εcosθ. Avaliando numericamente a expressão anterior, podemos obter as contribuições newtonianas de cada planeta para a precessão de Mercúrio apresentadas na tabela 1. A expressão cálculo exato significa que o cálculo foi realizado levando-se em conta que as órbitas planetárias são elípticas e que estão em planos diferentes. 8

9 3 A previsão Relativística Planeta Ω (segundos/sec) Cálculo exato Venus 292,65 277,37 Terra + Lua 95,83 9,92 Marte 2,38 2,48 Júpiter 156,84 154,9 Saturno 7,57 7,32 Urano,14,14 Netuno,4,4 Total 555,45 532,36 A solução clássica é construída a partir da métrica de Minkowski em coordenadas esféricas ds 2 = dr 2 + r 2 dφ 2 dt 2, (38) em que impusemos a condição supracitada θ = π/2. No entanto, a caminho para a obtenção da solução relativística demanda uma reinterpretação de nossa noção de espaço-tempo. Ao assumirmos que o sol é esfericamente simétrico e estático, a métrica apropriada para nosso problema é a métrica de Schwarzschild [ ds 2 = 1 R ] [ dt R ] 1 dr 2 + r 2 dφ 2, (39) r r em que, R = 2GM. A obtenção da métrica de Schwarzschild, entrementes, escapa o escopo deste artigo. Consideremos num espaço-tempo Riemanniano dois pontos A e B. Pelos pontos A e B podem passar um infinidade de curvas. Parametrizando a curva pelo tempo próprio, se a curva for a geodésia, vale o princípio da Mínima ação δ { [ 1 R r ] [ ṫ R ] 1 ṙ 2 + r φ2} 2 dτ =, (4) r em que ṫ = dt/dτ, etc. Valem também as equações de Euler-Lagrange = d ( [ d dτ (2r2 φ) e 2 1 R ] ) ṫ, (41) dτ r donde segue que L = r 2 φ e E = ṫ(r/r 1) (42) são constantes do movimento. Ademais, como a trajetória é tipo tempo, ds 2 /dτ = 1. Assim, diferenciando (39) em relação a dτ e multiplicando ambos os membros por 1 obtemos [ 1 = 1 R ] [ ṫ 2 1 R ] 1 ṙ 2 r 2 φ r r 1 = E R/r 1 ṙ 2 (R/r 1) L2 r 2 ṙ 2 = (E 2 1) + R r L2 r 2 + RL2 r 3 (43) 9

10 Se assumirmos que L, podemos admitir que φ φ(τ) e com isso escrever r em função de φ de modo que ṙ = Lr /r 2. Assim teremos que (r ) 2 = E2 1 r 4 + R s L 2 L 2 r3 r 2 + R s r. (44) Para que tenhamos órbitas fechadas precisamos que r, o que impõe restrições adicionais a L, E e R s e na existência de dois pontos de refrência R + e R em que r =, respectivamente, afélio e periélio. Logo, o ângulo entre estes dois pontos é dado, no caso clássico, por φ + φ = R+ R dr. (45) E 2 1r L 4 + Rs r 2 L 3 r 2 + R 2 s r Se fizermos e e introduzirmos os termos e é possível aproximar E 2 1 = L 2 = R + R R s + (R + + R )R 2 s R + R (R + + R R s ) (R + + R ) 2 R s (46) R 2 +R 2 R s R + R (R + + R R s ) (R + + R ) 2 R s (47) D = ǫ = R +R R + + R (48) R s 1 R s /D, (49) E 2 1 r 4 + R s L 2 L 2 r3 r 2 + R s r = 1 E2 (R L 2 + r)(r R )(r ǫ)r (5) de modo que (45) pode ser reescrito como L 2 φ + φ = 1 E 2 R+ R dr r (R + r)(r R ) ( 1 ǫ r) 1/2. (51) Usando a expansão de Taylor (1 ǫ/r) 1/2 1 + ǫ/2r, com um erro limitado por E 3/8(1 ǫ/r) 5/2 (ǫ/r) 2 3/8(1 ǫ/r + ) 5/2 (ǫ/r ) 2 podemos escrever L 2 R+ 1 + E φ + φ = 1 E 2 r 2 (R + r)(r R ) + ǫ/2 r dr. (52) (R + r)(r R ) R Usando uma tabela de integrais, podemos obter o valor de cada um dos termos, a saber R+ dr(1 + E) R r 2 (R + r)(r R ) 1 = π(1 + E) R + R (53)

11 e R+ Assim teremos φ + φ = R dr(ǫ/2) r (R + r)(r R ) = 1 R+ R πǫ 4D. (54) ( π Rs /D 4 ) R s /D + 1 R s /D π E. (55) 1 Rs /D Se usarmos os valores observados R + = 69, km, R = 46,.1 6 km (donde obtemos que D = 27, 7.1 ( 6 km) e R S ) = 2, 95km, obtemos que E = 4, Ademais, podemos aproximar π R s/d 1 Rs/D 4 1 R s/d π + 2, obtendo assim uma estimativa razoável para φ + φ para metade de uma revolução, em radianos; considerando que Mercúrio completa 415, 2 revoluções por século e que há /2π arcos de segundo por radiano, obtemos que o periélio de Mercúrio avança os desejáveis ( ) (2, )(2).415, 2 = 43, 84 segarc/sec. (56) π 4 Conclusão Como pretendido, após apresentarmos nosso problema, estudamos a solução clássica do problema de Kepler. Em seguida, estudamos o problema de Kepler pertubado, por meio do qual obtivemos as contribuições dos demais planetas do sistema solar na precessão de periélio de Mercúrio, via conservação do vetor de Laplace-Runge-Lenz. Adiante, apresentamos a tradicional correção relativística do problema, que nos contempla com os 43 segundo de arvco por século que a relatividade Newtoniana não fora capaz de justificar. Destacamos, por fim, que esta correção constitui-se um dos testes clássicos que corroboram com a consistência da teoria da relatividade geral. References [1] Oliveira Filho, Kepler de Souza e Oliverira Saraiva, Maria de Fátima. Astronomia e Astrofísica, São Paulo: Editora Livraria da Física, 24, 2 a edição; [2] Maia, Nelson B. Introdução à Relatividade. São Paulo: Editora Livraria da Física, 29; [3] Barone, M. A., Ventura, O. S. e Buffon, L. O. Pertubações de órbitas elípticas, Revista Capixaba de Ciência e Tecnologia, Vitória, n.3, p.1-5, 2.sem.27; [4] Pais, A. Sutil é o senhor... - A ciência e a vida de Albert Einstein, Editora Nova Fronteira, 1995; [5] Goldstein, H., Poole, C. e Safko, J. Classical Mechanics, Pearson Education, 3 a edição, Nova Delhi, 27; 11

12 [6] Farina de Souza, Carlos, O Vetor de Laplace-Runge-Lenz no Problema de Kepler, Caderno de Física da UEFS Vol.4(26), n o (s) 1 e 2, ; [7] Biesel, Owen; The Precession of Mercury s Perihelion, obtido em morrow, acessado em 1 de Julho de 21; [8] Lopes Neto, J. Mecânica - v ed. Rio de Janeiro: Fundação CECIERJ, 26; [9] Tort, A. C. Buracos Negros: Uma introdução para professores do Ensino Médio; notas de aula do curso de Tópicos de física contemporânea, ministrada no programa de pós-graduação em ensino de física, 21; [1] Jean Sivardière, Precession of elliptic orbits, Am. J. Phys. 52, 99 (1984). [11] C. Farina e A.C. Tort, A Simple Way of Evaluating the Speed of Precession of Orbits, Am. J. Phys. 56 (1988) 761. [12] A. Tort, C. Farina e O.M. Ritter, Perturbed Isotropic Harmonic Oscillator, Eur. J. Phys. 1 (1989)

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